Симметрия и принципы инвариантности в физике (стр. 3 из 5)
Если вспомнить о релятивистской связи между энергией и массой E=mc2 , то частицы одинаковой массы, сходные по своим свойствам с точки зрения сильных взаимодействий, можно рассматривать как одну частицу, находящуюся в разных квантовых состояниях (но с одной и той же энергией). Следовательно, по теореме Вигнера, эти частицы можно отнести к определенному неприводимому представлению группы симметрии сильных взаимодействий. Проблема состоит в том, чтобы правильно определить эту группу симметрии.
Подобно тому, как для атома из двух базисных состояний спина s=1/2 с проекцией спина на выделенное направление ms=1/2 , можно путем векторного сложения спинов построить спиновые мультиплеты с квантовым числом полного спина S=0,1/2,1,3/2,2...(соответственно с мультиплетностью 2S+1=1,2,3,4,5...), возможные изомультиплеты нестранных адронов могут быть найдены из двух базисных состояний u и d с проекциями изоспина mT=1/2 соответственно. Эти изомультиплеты характеризуются квантовым числом полного изоспина T и его (2T+1)-й проекциями mT= =T,-T+1,-T+2...+T. С математической точки зрения, состояния ms=1/2, как и состояния (u, d), образуют базис так называемого фундаментального представления d(1/2) группы SU(2)6 , и последовательное перемножение d(1/2) x d(1/2) x...x d(1/2) с последующим разложением на неприводимые представления D(s) (или T ) дает значения (или ) в мультиплетах.
Если в случае одной волновой функции глобальное калибровочное преобразование заключается в простом умножении на экспоненциальный множитель '=exp(i) , то для двух состояний глобальное калибровочное преобразование имеет вид:
(5)
где матрица коэффициентов aik обладает специальными свойствами7 . Набор этих матриц совпадает с известными из теории спиноров матрицами D(1/2)(), описывающими преобразования спиновых функций ( -1/2,+1/2 ) при вращении системы координат, задаваемом углами Эйлера . Поэтому глобальное калибровочное преобразование (5) можно интерпретировать как вращение в некотором внутреннем изоспиновом пространстве.
Однако попытка Ч. Янга и Р.Миллса рассматривать адроны как состоящие из двух фундаментальных частиц u и d не удалась. Двух базисных состояний для построения всех наблюдаемых адронов оказалось недостаточно. Поэтому американские физики М.Гелл-Ман и У.Нейман обратились к группе SU(3) унитарных преобразований трех фундаментальных состояний u,d,s. Эти состояния и сопряженные им u, s, d М.Гелл-Ман и Дж.Цвейг интерпретировали как действительно элементарные частицы-кварки и антикварки соответственно. Если приписать кваркам дробные электрические заряды ( +2/3,-1/3,-1/3 для u,d,s соответственно, и противоположные по знакам для антикварков u, s, d), а также определенные значения спина , странности, барионного заряда, изоспина и его проекции, то из них можно построить большинство из известных адронов.
Группа SU(3) кроме трехмерных неприводимых фундаментальных представлений имеет ряд неприводимых представлений с размерностями 1,6,8,10... Это вполне согласуется с существованием синглетов, октетов и декуплетов частиц-адронов с близкими массами и одинаковыми спинами (в пределах каждого мультиплета) 8 . Некоторый разброс значений масс в мультиплетах, как выяснилось позднее, связан с тем, что симметрия SU(3) f 9 на самом деле является приближенной.
В плане классификации адронов успех гипотезы SU(3) f и кварков был несомненным. Особенно большое впечатление произвело теоретическое предсказание М.Гелл-Маном бариона -, который заполнил пустое место в одном из декуплетов. Гелл-Ман предсказал также примерную массу этой частицы - 1675 МэВ (в энергетических единицах) и странность S= -2. Спустя полтора года эта частица действительно была обнаружена экспериментально с массой 1672 МэВ и странностью S= -2. С этого момента классификация адронов на основе приближенной унитарной симметрии SU(3) f стала общепризнанной, а М.Гелл-Ман в 1969 г. был удостоен Нобелевской премии по физике.
Однако наряду с успехами унитарной классификации адронов возник ряд новых проблем, например, существование некоторых барионов ++=( u,u,u); -=( d,d,d); -=( s,s,s), кварковый состав которых (в частности, барионов , про-тиворечил принципу Паули, согласно которому в одном и том же состоянии могут находиться не более двух фермионов с противоположными спинами (см. выше). Другая трудность связана с неудачами попыток обнаружения свободных кварков.
Для преодоления первой трудности пришлось ввести еще одну квантовую характеристику кварков, которая может принимать три значения. Эта величина получила название цветовой заряд (или просто цвет), а три ее значения условно назвали красным, желтым и синим оттенками. Цвет как фундаментальная характеристика кварков был введен российскими учеными Н.Боголюбовым, Б.Струминским и А.Тавхелидзе, а также, независимо от них, - Й.Намбу (США) в 1965 г. Три кварка, входящие в приведенные выше частицы ++; -; -, имеют разный цветовой заряд, т.е. находятся в разных состояниях , и потому не нарушается принцип Паули. Комбинация ( q r,q y,q b ) составляет "бесцветный" синглет. Антикварки имеют антикрасный, антижелтый или антисиний цвета. Барионы состоят из трех кварков разного цвета. Мезоны, состоящие из кварка и одноименного антикварка, также "бесцветны", как и барионы.
Введение цвета привело к открытию еще одного вида симметрии для сильного взаимодействия описываемой вновь группой SU(3) С . Однако в этом случае роль трех фундаментальных состояний играют три цвета, что и отражено индексом (от "color" - цвет). В отличие от SU(3) f симметрия SU(3) c является точной. Последняя включает глобальные калибровочные (унитарные) преобразования цветовых состояний при фиксированных ароматах кварков. Придание статуса локальных этим пробразованиям приводит к калибровочным полям, описывающим сильные взаимодействия между кварками. Эти поля получили название глюонных (от "glue" - клей).
Итак, подобно тому, как электрические заряды являются источниками электромагнитного поля, цветовые заряды порождают глюонное поле. Если переносчиками первого являются фотоны, то второго - глюоны. И те и другие электрически нейтральны и безмассовы, но глюоны обладают цветовым зарядом. Из свойств группы симметрии SU(3) c вытекает существование восьми типов глюонов. Наличие цветовых зарядов у них придает сильным взаимодействиям совершенно необычные свойства, проявляющиеся , в частности, в том, что сила взаимодействия между кварками убывает при уменьшении и растет при увеличении расстояния между ними 10 . Это, по-видимому, является причиной "пленения" кварков внутри адронов, что и объясняет неудачи попыток обнаружения свободных кварков.
Теория сильных взаимодействий, опирающаяся на представление о цветовых зарядах, получила название квантовой хромодинамики. Эта теория практически завершена для малых расстояний между кварками, но для больших расстояний еще имеются трудности.
Тем не менее применение принципов глобальной и локальной унитарной симметрии способствовало существенному продвижению в области классификации адронов и описания сильных взаимодействий. Вместе с тем имеется еще ряд проблем на этом пути. Так, для классификации и описания взаимодействий наиболее тяжелых и короткоживущих адронов (так называемых резонансов) потребовалось ввести еще три кварка, получивших названия c,b,t. Вместе с лептонами кварки образуют три поколения элементарных частиц:
| 1 | 2 | 3 | |
| u | c | t | u, d, c, s, t, b- кварки, -нейтрино e-электрон -мезоны |
| d | s | b | |
| e | | | |
| e | | |
(аналогично следует разбить и античастицы). Имеется теоретическое обоснование того, что число поколений должно исчерпываться тремя. Эти повторения поколений представляют собой главную загадку физики элементарных частиц. Возможно, они вновь указывают на составной характер этих частиц и на новую, более глубокую симметрию.
4. Скрытая симметрия и объединение электромагнитных и слабых взаимодействий
Крупным достижением, полученным на основе принципа локальной калибровочной инвариантности, стало развитие американскими физиками Стивеном Вайнбергом, Шелдоном Глэшоу и пакистанским ученым Абдусом Саламом теории, объединяющей электромагнитное и слабое взаимодействия (авторы этой теории были удостоены Нобелевской премии по физике в 1979 г.).
Они использовали идеи Ч. Янга и Р. Миллса, о которых говорилось выше, дополнив их принципом нарушенной (скрытой) симметрии (иначе - принципом спонтанного нарушения симметрии). Прямому применению теории Янга-Миллса к слабым взаимодействиям препятствовал тот факт, что кванты калибровочного поля имеют нулевую массу покоя, что противоречило малому радиусу слабого взаимодействия. Действительно, согласно квантовой теории поля, перенос взаимодействия осуществляется виртуальными частицами, рождающимися на короткое время. Из соотношения неопределенности для энергии - времени E при энергии, требуемой для рождения виртуальной частицы, E=m oc 2 (где m o - масса покоя частицы, c - скорость света) находим "время жизни" частицы h/m oc 2 . За это время частица сможет "пробежать" максимальное расстояние r h/moc. Следовательно, радиус действия сил связан с массой переносчиков этих сил обратно пропорциональной зависимостью. Если для электромагнитных взаимодействий mo=0, r=∞ (дальнодействующие силы), то для слабых взаимодействий r10-15см (короткодействующие силы), т.е. переносчики слабого взаимодействия должны обладать массой покоя, равной примерно mo 100ГэВ ( это приблизительно в 100 раз больше массы протона) 11 .